Technique de mesure

Le banc de mesure de RIN utilisé est basé sur la technique de détection directe. C'est-à-dire que le RIN est mesuré en utilisant un photodétecteur qui traduit les uctuations du signal optique en celles du signal électrique. Ce banc de mesure a été développé par Julien Poëtte dans le cadre de sa thèse [39]. Le montage est décrit dans la gure 2.29. Il est composé essentiellement d'une photodiode PIN pour faire la détection optique. Un ampèremètre de grande sensibilité (pico-ampèremètre) est utilisé pour mesurer le photocourant. Un DC block sert à couper la composante continue du signal électrique avant qu'il ne soit amplié par un amplicateur électrique à faible facteur de bruit. Le signal électrique amplié est ensuite envoyé sur un analyseur de spectre électrique an de visualiser sa densité spectrale de puissance qui va être acquis pour le post-traitement sous MATLAB. Le spectre de RIN est nalement extrait à partir des données acquises. La bande spectrale de détection du banc de mesure dépend de la bande-passante des composants constitués. Comme la photodiode utilisée a une bande-passante électrique de 10 GHz (le PP10G de Nortel) et que les autres composants ont une bande-passante supérieure à 10 GHz, la bande spectrale de détection est donc jusqu'à 10 GHz.

Figure 2.29  Banc de mesure de RIN par la technique de détection directe Principe

Grâce à la détection, les uctuations de la puissance optique dues au bruit d'intensité du laser sont converties dans le dompaine électrique. Néanmoins, le photodétecteur et le système électronique de post-détection génèrent eux même des bruits supplémentaires. Il est donc nécessaire de connaître ces sources de bruit an de retrouver le RIN du laser. De manière générale, la densité spectrale de puissance du signal électrique visualisé par

l'analyseur est la somme de celle de trois sources de bruit comprenant le bruit thermique du système électronique de post-détection, le bruit de grenaille de la photodiode et le bruit d'amplitude du laser. Les deux dernières contributions sont multipliées par la moyenne du carré de la fonction de transfert du système électronique de post-détection K(ω) :

NT otal = NT hermique+ (NGrenaille+ NRIN)|K(ω)|2 (2-7)

Le bruit thermique : L'origine du bruit thermique vient de l'agitation thermique des porteurs des charges, c'est-à-dire des électrons le long de la chaine de détection. Ils sont en constante vibration autour de leur position due à cette agitation. Les électrons peu liés à l'atome se déplacent de façon aléatoire. Le déplacement moyen de l'ensemble des électrons est nul, mais ce déplacement localement existe. Par conséquent, la valeur du courant associé est nulle, mais la valeur du courant local ne l'est pas [40, 41]. Il en résulte le bruit thermique. La densité spectrale de puissance du bruit thermique est exprimée en fonction des paramètres physiques par la formule suivante [37] :

NT hermique = R

D

i2_{T hermique}E= 4kBT B (2-8)

avec R la résistance du composant, <i2

T hermique> la variance du courant de bruit ther-

mique, kB la constante de Boltzman, T la température en Kelvin, B la bande spectrale de détection. Le bruit thermique est donc un bruit blanc, c'est-à-dire que la répartition de la puissance de bruit est uniforme sur toutes les fréquences. Une autre caractéristique du bruit thermique est qu'il est indépendant au signal optique reçu. Donc, la densité spectrale de puissance de ce bruit peut être mesurée en absence de signal optique. Un exemple de spectre de bruit thermique est présenté gure 2.30 ci-dessous. Ce spectre est obtenu en utilisant le banc de mesure décrit dans la gure 2.29, mais en absence de signal optique émis par le laser.

Le bruit de grenaille : Le signal optique est converti en signal électrique lors de la détection grâce au processus de génération de paires électron-trou quand la photodiode est soumise à un éclairement. Ce processus est totalement aléatoire. Donc, même si le ux optique est parfaitement constant, les charges sont crées (par les électrons et les trous) de manière aléatoire autour d'une valeur moyenne selon un processus de Poisson pur [42]. Cette valeur moyenne correspond au photo-courant. Le bruit dû à la création aléatoire de charges est appelé bruit de grenaille. La densité spectrale de puissance du bruit de grenaille est donnée par [37] :

NGrenaille = R

D

i2_GrenailleE= 2qRI (2-9) Avec q le quantum d'énergie qui correspond avec la charge d'une particule (électron ou trou), R la résistance, I le photo-courant. Comme observé dans la formule 2.9, le bruit de grenaille varie linéairement en fonction du photo-courant, donc en fonction de la puissance optique reçue.

Figure 2.30  Densité spectrale de puissance du bruit thermique (NT hermique)

Comme le bruit de grenaille dépend de la puissance optique reçue sur la photodiode, la mesure est un peu plus compliquée. Nous ne pouvons pas le mesurer en direct. Pour déterminer la densité spectrale de puissance du bruit de grenaille, nous utilisons une source laser appelée le laser de référence. C'est une source laser de très faible niveau de bruit d'amplitude. Le laser de référence utilisé dans notre expérience est un laser solide à cavité en anneau de marque Lightwave. Le bruit d'amplitude de ce laser est minimisé grâce à la stabilisation du courant de la diode de pompe. Cette stabilisation est réalisée par une boucle de contrôle basée sur la puissance émise du laser. Quand le signal optique issu de cette source est détecté par la photodiode, les uctuations du signal électrique sont liées au bruit thermique et au bruit de grenaille. Le bruit d'amplitude du laser est considéré comme négligeable. Donc, en utilisant le banc de mesure décrit dans la gure 2.25 avec une source laser de faible RIN, la densité spectrale de puissance NT otal(ref ) visualisée par l'analyseur

de spectre électrique est la somme du bruit thermique et celle du bruit de grenaille : NT otal(ref )= NT hermique+ 2qRIref.|K(ω)|2 (2-10)

En éliminant la contribution du bruit thermique de densité spectrale NT hermique déjà

connue, nous obtenons la contribution du bruit de grenaille. Comme cette contribution du bruit de grenaille dépend linéairement de la puissance optique reçue (donc du photo- courant), nous la normalisons donc au photo-courant I. De plus, an de conrmer que la mesure du bruit de grenaille est correcte, c'est-à-dire que la contribution du bruit d'am- plitude du laser de référence est vraiment négligeable, la densité spectrale de puissance du bruit de grenaille normalisée au photo-courant 2qR|K(ω)|2 _{doit être inchangée en fonction}

photo-courants sont présentés dans la gure 2.31. Nous trouvons que les courbes se super- posent pour la gamme de fréquence à partir de 1 MHz. C'est-à-dire que le laser de référence possède un bruit d'amplitude très faible pour des fréquences supérieures à 1 MHz. Pour la gamme de fréquence inférieure à 1 MHz, il y a un décalage entre les courbes. C'est-à-dire que le RIN du laser de référence n'est pas négligeable. Le banc de mesure est opérationnel sur une plage spectrale de 1 MHz.

Figure 2.31  Densité spectrale de puissance normalisée au photo-courant du bruit de grenaille

Déduction du bruit d'amplitude du laser : Quand la densité spectrale de puissance du bruit thermique NT hermique et celle du bruit de grenaille normalisée au photo-courant

2qR|K(ω)|2_{(ce qui correspond à (N}

T otal(ref )- NT hermique)/Iref) sont connues, nous pouvons

extraire le bruit d'amplitude du laser à partir du bruit total détecté NT otal :

NT otal = NT hermique+|K(ω)|2(NGrenaille+NRIN) = NT hermique+|K(ω)|2(2qRI+RI210

RIN_/ 10) (2-11) A partir de (2.6) et (2.7), nous avons donc le rapport :

NT otal− NT hermique NT otal(ref )− NT hermique = 2qI + 10 RIN_/ 10I2 2qIref (2-12)

Nous pouvons donc obtenir le bruit d'amplitude du laser par la formule : RIN = 10log₁₀

"

2q I2

NT otal− NT hermique

N_{T otal(ref )}− N_{T hermique}Iref − I

!#

avec le bruit thermique NT hermique, le bruit total dans le cas de laser de référence

NT otal(ref ), le bruit total dans le cas du laser à caractériser NT otal, les photo-courants as-

sociés Iref et I. Comme ces paramètres sont tous connus, nous déduisons donc la densité

spectrale de puissance du bruit d'amplitude du laser à caractériser.

En plus des trois composantes de bruit listées ci-dessus, un autre type de bruit contribue au bruit total ; c'est le bruit 1/f ou le bruit rose. L'origine de ce bruit est toujours sujet à discussion. Il peut être interprété comme provenant de la génération de perturbations du courant circulant dans les dispositifs du banc de mesure, génération due aux impuretés et aux défauts de la structure lors de la fabrication. Ce bruit apparait en basse fréquence et sa densité spectrale de puissance décroit linéairement de 3 dB par octave. Comme cette source de bruit n'est pas calibrée dans notre mesure, elle peut réduire la précision de mesure. Cependant, la gamme de fréquence de ce bruit (inférieure à quelques kiloHertz) est bien inférieure à la bande spectrale de notre banc de mesure (à partir de MHz). Cette source de bruit est donc peu gênante.

Figure 2.32  Un exemple de spectre de RIN d'un laser DFB à multi puits quantiques La gure 2.32 montre un exemple de spectre de bruit d'amplitude d'un laser DFB à multi puits quantiques émettant à la longueur d'onde autour de 1546 nm (Alcatel LMI1905). Le laser est polarisé à un courant de 38 mA, correspondant à 3 fois de son courant de seuil. Nous observons donc qu'il a un plancher de bruit d'amplitude autour de -140 dBc/Hz en basse fréquence. Le pic autour de 2 GHz correspond à sa fréquence de relaxation. Au delà de la fréquence de relaxation, la densité spectrale de puissance diminue très rapidement à cause de l'amortissement en haute fréquence. En eet, il a été démontré que l'expression théorique de RIN d'un laser monomode à semi-conducteur est la suivante [26] :

RIN = D |δS(ω)|2E hSi2 = |H(jω)| 2  1/_τ e 2 + ω2 ω4 rhSi 2KtotRsp (2-14)

avec S la densité de photons, δS la uctuation de la densité de photons, τe le temps

de vie de porteurs, ωr la pulsation de relaxation, KtotRsp le taux d'émission spontanée

eectif (= Ktotnsp/τph). Nous retrouvons la réponse en fréquence |H(jω)|2 du laser dans

cette expression de RIN. Donc, l'évolution de la courbe de RIN est similaire à celle de la réponse en fréquence présentée dans le paragraphe précédent : un maximum à la fréquence de relaxation puis un fort amortissement pour les fréquences supérieures à celle de relaxation. Une formulation plus générale du RIN a été donnée en détail pour quelque soit le type de laser par Poette [39] et pour des lasers à ilots quantiques par Hayau [18].

2.2.3.2 Bruit d'intensité du laser Fabry-Perot optiquement injecté : le transfert